Теория и феноменология киральных частиц со спином единица

• Автор: Чижов, Михаил Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2008
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 194 с. : ил.

Даниеле и детям

Оглавление
Введение
1 Классификация элементарных частиц и неприводимые представления
группы Лоренца
1.1 Классификация элементарных частиц
1.2 Неприводимые представления группы Лоренца со спином единица
1.3 Массивные частицы со спином единица
2 Калибровочные антисимметричные тензорные поля
2.1 Безмассовые частицы со спином единица
2.2 Неабелевое антисимметричное тензорное поле
2.3 Квантование антисимметричного тензорного поля
2.4 Антисимметричные тензорные поля в теориях гравитации
3 Материальные антисимметричные тензорные поля
3.1 Безмассовые частицы произвольного спина
3.2 Безмассовые частицы единичного спина
3.3 Новые частицы со спином 3/2 и
4 Приложения в адронной физике
4.1 Расширенная модель Намбу и Йона-Лазинио
4.2 Мезонные резонансы
4.3 Массовые формулы для (аксиально-)векторных мезонов
4.4 Динамические свойства мезонов со спином
5 Расширенная модель электрослабых взаимодействий
5.1 Взаимодействия антисимметричного тензорного поля
5.2 Расширенная модель электрослабых взаимодействий
5.3 Эффективные тензорные взаимодействия

6 Низкоэнергетические феноменологические следствия
6.1 Радиационный распад пиона
6.2 Бета распад нейтрона
6.3 Чисто лептонные распады
7 Рождение и детектирование киральных бозонов на адронных коллайдерах
7.1 Свойства киральных бозонов
7.2 Особенности рождения киральных бозонов
7.3 Рождение киральных бозонов на LIIC
Заключение
Приложения
Приложение
Приложение
Литература

Здесь Ртп калибровочно-инвариантный тензор напряженности поля Ат. Мы видим, что действие (3.2.8) не является калибровочно-инвариантным и соответствует действию для электромагнитного поля в определенной калибровке. Если наложить условие Лоренца дтАт = 0, то мы придем к обычному описанию безмассовой поперечной частицы - фотона.
Давайте теперь на время забудем об этом условии и построим для действия (3.2.8) гамильтониан без использования каких бы то ни было связей. Нам будут необходимы решения уравнений движения, следующие из (3.2.7) или (3.2.8). Для этого удобно работать в р-пространстве, поэтому будем использовать действие (3.2.7). Введем систему отсчета, связанную с вектором р, и представим Ат(р) в виде суммы поперечных, продольной и временнбй составляющих:
Агп(р) = е)„а,(/.-) + е2та2{к) + е2та3(к) + е°та0(к). (3.2.9)
Здесь е1 и е2 - единичные пространственные векторы поляризации, ортогональные друг другу и орту е3 вектора импульса:
(е; ей = %, [в* х е] = егзкек, (г, j, к= 1,2,3), е3 = щ, еД-р) = -е2(р), еЬ = О,
а е° - единичный временной вектор: = 6т0. Тогда действие (3.2.7) примет вид:
-41/2’1/2) = У {а{р){р1~ Р2)а{р) + а1{р)(р1 ~ р2)а2{р)
+а£(р)(Ро +Р2)МР) + «з(р)(Ро +Р2)аз(р)
-2ро|р|К(р)а3(р) + аз(р)а0(р)]}.
Это действие можно диагонализовать, если ввести следующие линейные комбинации временной и продольной компонент: а± = [ао(р) ± а3(р)]//2. В этих обозначениях имеем:
д(1/2.1/2) = 1 у (14р {а*1(р)(р1-р2)а1{р)+а*2(р)(р20-р2)а2(р)
+<(р)(ро - р)2а+{р) + о1(р)(р0 + |р|)2а_(р)} . (3.2.11)
Сейчас мы легко можем записать уравнения движения, варпруя действие (3.2.11),
(Ро - И)(Ро+|р|)оц(р) = 0, (ро + |р|)(Ро-|р|)а2(р) =0, (3 2 12)
(Ро - |р|)2о+(р) = 0, (Ро + |р|)2аДр) =0.
Решения уравнений (3.2.12) для поперечных компонент, с учетом действительности поля
Ат (&)>
аРо.р) = (ро + ар) - 5{р0-р)а*2(-р),
»2(ро,р) = <5(ро + |р|)а2(р) - 5(р0 - |р|)а((-р),